Партонная модель

Ys= 540 ГэВ. Поэтому вторичные частицы вылетают резко направленными и сужающимися по мере роста энергии потоками вдоль направления движения сталкивающихся частиц — т. н. струями адронными (в с. ц. и.— вперёд и назад, в лаб. системе — по направлению движения налетающей частицы). При высоких энергиях с небольшой вероятностью (й0,01) рождаются также адроны с большими значениями 1 ГэВ) в виде адронных струй, вылетающих под большими углами к оси столкновения. При этом поведение по р из экспоненциального становится степенным 1/р ). В модели партонов оно определяется сечением упругого рассеяния на большие углы составляющих адронов — кварков и глюонов [1]. [c.170]

Объяснение медленного спада Онеупр в (е—Л/)-рассеянии было дано Фейнманом, предложившим партонную модель нуклона (от слова part —часть). Согласно Фейнману, нуклон [c.277]

Партонная модель нуклона 277 Паули матрицы 162 Паули принцип обобщенный 59 Перезарядка нуклонов 65, 68, 74 Перенормировка массы 104 Перенормировки метод 104 Пи (я)-мезоны заряженные 11, 132— 145 [c.334]

В настоящее время практически вся совокупность опытных фактов в отношении как структуры адронов, так и механизма их взаимодействия получила единое объяснение в рамках кварк-партонной модели. Более того, создана единая теория — квантовая хромодинамика, которая удивительно похожа на квантовую электродинамику, но описывает адронные структуры и процессы. Однако из-за сложности структуры адронов и из-за высокой интенсивности сильных взаимодействий последовательные расчеты невозможны без дополнительных модельных предположений (так же, как, например, в физике твердого тела). [c.345]

Приведенные исходные положения дополняются следующими допущениями кварк-партонной модели. [c.348]

В целом статус квантовой хромодинамики и примыкающей к ней кварк-партонной модели таков. В рамках этих теорий с единой точки зрения объясняются практически все опытные факты физики сильных взаимодействий. Более того, на основе этих теоретических представлений было сделано много различных оправдавшихся предсказаний (существование и свойства O -бариона, существование шарма и т. д ). С другой стороны, из-за сложности адронной структуры все конкретные расчеты связаны с дополнительными модельными допущениями, так что не существует ни одной чистой опытной проверки исходных положений квантовой хромодинамики. Поэтому как квантовая хромодинамика, так и кварк-партонная модель в настоящее время (1978 г.) являются общими и весьма вероятными гипотезами, которые, однако, в принципе могут оказаться просто удобными феноменологическими способами описания. [c.350]

Нашей целью будет систематизация и осмысливание этого огромного материала на основе представлений квантовой хромодинамики и кварк-партонной модели. [c.351]

Перейдем к объяснению механизма адрон-адронной динамики на основе кварк-партонной модели. Партонные динамические свойства адронов наиболее отчетливо проявляются при больших быстротах столкновения, когда [c.381]

НОЙ модели. Следует подчеркнуть, что изложенная кварк-партонная модель до сих пор не является единственной используемой. Развиваются и другие варианты ( кварковые мешки , струны и т. д). Именно поэтому мы отделили изложение опытных фактов от их модельного объяснения. [c.384]

В резонансной области энергий первое основное допущение кварк-партонной модели не выполнено. Поэтому все три этапа столкновения сливаются в один. Это означает, что партонная структура при этих энергиях еще не проявляется, так что за основные частицы приходится принимать сами барионы и мезоны. В таком подходе приходится проводить сложные и громоздкие количественные расчеты, базирующиеся на технике диаграмм Фейнмана, Главная трудность состоит в том, что константы связи адронных узлов велики по сравнению с единицей. Это означает, что в этих взаимодействиях нельзя выделить какой-то основной элементарный процесс, подобный виртуальному рождению фотона (см. рис. 7.9) в квантовой электродинамике. Поэтому в изучаемый процесс заметный вклад вносит большое число различных диаграмм. В электромагнитных взаимодействиях, как и во всех взаимодействиях с малой константой связи, соблюдается простое правило чем больше узлов имеет диаграмма, тем меньше вероятность описываемого этой диаграммой механизма. В сильных взаимодействиях вероятность того или иного механизма практически не зависит от числа узлов в соответствующей диаграмме. Определяющим фактором здесь становится степень виртуальности промежуточных частиц. [c.384]

В столкновениях антинуклонов с нуклонами с относит. вероятностью 10 могут происходить процессы эл.-магн. А. антикварков антинуклона с кварками нуклона. В результате такой А. дд образуется виртуальный фотон Y, распадающийся на пару леитонов е+е или ц + Процесс рождения лептонных пар в столкновениях адронов описывается в рамках кварк-партонной модели, причём расчёт эл.-магн. А. кварков и антикварков позволяет в рамках этой модели получить согласующееся с наблюдениями описание характеристик лептонных пар с большой энергией (в системе центра инерции), рождающихся в столкновениях адронов. [c.85]

Аналогично глубоко неупругим процессам М. и. наблюдается и в адрон-адронных столкновениях при высоких энергиях. Так, для адронных инклюзивных процессов распределения по продольному импульсу оказываются ф-циями только от безразмерного отношения X = pJP (здесь Pt > 1 ГэВ/с — проекция импульса вторичной частицы в системе центра инерции на ось соударения, Р — импульс налетающей частицы в той же системе) и не зависят явным образом от энергии 1т. н. скейлинг Фейнмана (R. Feynman, 1969)]. Раннее эксперим. указание на такое поведение инклюзивных процессов было получено в космич. лучах и впервые надёжно установлено на ускорителе ИФВЭ (Серпухов, 1968). Скейлинг Фейнмана объясняется на основе партонной модели. [c.61]

В совр. кварк-партонных моделях обмен виртуальной частицей трактуется как обмен кварк-антикварковой парой (,7 ). [c.581]

Обнаруженная эмпирически возможность аппроксимации кривых для сечений вкладов отд. резонансов получила ваиб. общее выражение в принципе дуальности, Согласно этому принципу, сечения могут вычисляться либо как гладкие кривые в простых, прежде всего партонных, моделях, либо как вклад резонансов. Результаты должны совпадать после усреднения вкладов резонансов по нек-рому характерному интервалу энергий (порядка 1 ГэВ). В частности, Дж. Сакурая (J. 8акпга1, 1973) предложил след, форму сечения Ло г( ) аннигиляция е+е в адроны [c.96]

Наиб, важная область применения метода Р. г. в КТП связана с анализом УФ-асимптотик, т. е. с поведением решений на малых (в микроскопич. смысле) расстояниях. G помощью метода Р. г. в нач. 1970-х гг. обнаружено свойство асимптотической свободы неабелевых калибровочных теорий, явившееся теоретич. основой объяснения партонной модели строения адронов (см. Партоны) и приведшее к формулировке совр. теории сильного взаимодействия — квантовой хромодинамики. [c.339]

В ренормируемой квантовой теории поля зависимость С. ф. от связана с динамич. аномальными размерностями локальных операторов в операторном разложении произведения токов в выражении ( ). Это приводит к модификации партонной модели, к зависимости распределений партонов от квадрата передачи импульса отходу от точечности партона и возможности неупругого взаимодействия партонов с лептонами. Все эти эффекты (в т. ч. и аномальные размерности) вычисляются в теории возмущений квантовой хромодинамики с эфф. зарядом n,(Q ). [c.7]

Объяснение медленного спада а еупр в (в —УУ)-рассея-нии было дано Фейнманом, предложившим партонную модель нуклона (от слова part — часть). Согласно Фейнману нуклон в своей системе покоя является сложной частицей, состоящей из виртуальных точечных частей — партонов. Парто- [c.108]

Партонная модель качественно подтверждается сходством в поведении сечения неупругого рассеяния электронов на протонах и нейтронах, а также аномально большим сечением —е )-аннигиляции при высоких энергиях (встречные пучки). Этот процесс является как бы обратным глубоко неупругому рассеянию [c.108]

Для этих и некоторых других процессов с помощью кварковой модели были получены количественные характеристики, которые хорошо подтверждаются экспериментально (см. ниже). Особенно убедительно выглядит интерпретация экспериментов по глубоконеупругому рассеянию электронов на протонах, которая привела первоначально к партонной модели нуклона (из значительной вероятности рассеяния на большие углы), а затем к представлению об идентичности партонов с кварками. [c.325]

Параводород 41—42 Партонная модель 108 Паули матрицы 59 —принцип в квантовой хромодинамике 327 [c.385]

Партонная модель получила в 70-х гг. обоснование в рамках квант, теории поля. Она оказалась связанной с достаточно быстрым убыванием эффективного заряда прп уменьшении расстояния (г) Сэфф(г)<С71п(г г), где С VL Га — нек-рые константы. Такое поведение характерно для теорий с размерной константой связи [ ] = =см (в ед. fi=i, с=1). Для теорий с логарифмич. убыванием эфф. заряда асимптотическая свобода в квантовой хромодинамике) в ф-циях распределения остаётся слабая зависимость от нарушающая скейлинг Бьёркена. При этом оказывается, что число медленных П. х < ) с ростом д должно возрастать, а число быстрых х 1) — убывать. Подобная тенденция в поведении ф-ций распределения наблюдается экспериментально. [c.522]

В столкновениях ч-ц высоких энергий наблюдается также рождение мюонных пар. В адронных столкновениях Р. п. связывают с эл.-магн. аннигиляцией кварков и антикварков, входящих в состав адронов, или с процессами конверсии фотонов тормозного излучения, образованных при столкновениях кварков с кварками или глюонами. Поэтому процессы Р. п. ие + е с большими поперечными (по отношению к оси соударения) импульсами анализируют в рамках квантовой хромодинамики и кварк-партонной модели сш. Партоны). В Р. п. с малыми поперечными импульсами важную роль могут играть эл.-магн. распады адронов (напр., т)у + О)л 0+ д,+ + х-). Изучение процессов Р. п. (конверсии) в эл.-магн. распадах адронов позволяет получить информацию об эл.-магн. формфакторах адронов. Процессы Р. п. новых тяжёлых ч-ц — с-и Ь-кварков или т" -лептонов и их последующие леитонные распады явл. источником пар т.н. прямых лептонов в адронных столкновениях. [c.649]

С принятием только что введенных двух гипотез (и с использованием остальных гипотез кварковой модели) общая картина адрон-адронного столкновения выглядит так (рис. 7.54). Первый этап оба адрона соединяются в единую систему с распределением партонов по быстротам, приведенным на рис. 7.53, в. Второй этап два пар-тона с близкими быстротами эффективно сталкиваются и резко меняют направления своих импульсов. Заметим, что эти два партона пространственно должны находиться относительно далеко друг от друга, иначе они взаимодействовать не смогут из-за свойства асимптотической свободы. [c.382]

Экспериментальный статуе КХД. Т. о., КХД предсказывает специфич. отклонения от нанвиоп нартон-ной модели и правил кваркового счёта, связанные с зависимостью как эфф. заряда i, так и ф-ций распределения и фрагментации партонов от большой импульсной переменной. [c.315]

При высоких энергиях (]/"s й 30 ГэВ) всё более отчётливо проявляются и корреляции между множественностями частиц, летящих вперёд и назад в с. ц. и. Они имеют дальнодействующий характер чем больше рождается частиц, летящих вперёд, тем больше их летит и назад. Такие корреляции характеризуют процесс в целом. Механизм этих корреляций обычно связывают с увеличением (с ростом энергии) числа промежуточных партонных лесенок в модели мультипериферическо-ео взаимодействия, что и приводит к сильным корреляциям по множественности типа вперёд — назад . [c.170]

Перечисленные закономерности М. п. сначала описывались в рамках мультипериферич. моделей [5]. После открытия партонов кинематика М. п. широко использовалась при создании феноменологич. кварк-глю-онных моделей М. и., в к-рых учитывались известные характеристики кварков и глюонов [6, 7]. Нек-рые черты одночастичных инклюзивных процессов в интервале анергий S = 5—540 ГэВ удовлетворительно описываются в модели кварк-гдюонных струн 6] и в аддитивной кварковой модели [7]. Параметры в этих моделях находятся из сравнения их с экспериментом. Вычисление значений этих параметров в рамках КХД цока невозможно из-за сильного взаимодействия кварков на [c.170]

Адронизация струн описывается или с помощью феноменологич. ф-ций фрагментации (см. Партоны), или путём моделирования методом Монте-Карло образования адронов в модели цветной струны [3]. [c.234]

Напр., глубоко неупругий процесс р ссапшш электрона па протоне выглядит в модели П. след, образом. Электрон с 4-импульсом I упруго рассеивается на П. с 4-им-пульсом хр и приобретает 4-импульс I (рис. 1 у — виртуальный фотон). Далее рассеянный П. и пассивный остаток протона превращаются в две адронные струи, одна из к-рых летит в направлении виртуального фотона, а другая — в направлении первичного протона. Т. к. соударение упругое, то массы начального и конечного П. равны, т. е. д - - хр) = х р , где q Г I — переданный партону 4-импульс. Отсюда следует, что рассеивающийся электрон взаимодействует только с П., несущим долю х импульса, равную X = Q /2 pg), где Если fa/p x) — число таких [c.548]

В пределе упругого рассеяния, когда [P+q) =P (в этом случае q—4-вектор передачи импульса от яептона адрону), С. ф. выражаются через квадраты формфакторов адрона и быстро падают с ростом Q . Для глубоко неупругого рассеяния в пределе больших P+q) , Q P , но фиксированном значении х (т. н, бьёркеновский предел) экспериментально установлено, что С. ф. слабо зависят от Q. В модели партонов С. ф. выражаются через распределение партонов в адроне по долям полного импульса адрона Р. При этом роль доли импульса играет переменная X. Таким образом, С. ф. в этой модели не зависят от Q . [c.7]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...